第三章数值模拟理论与方法.docx
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第三章数值模拟理论与方法
第三章数值模拟理论与方法
§3.1流体力学的基本方程
流体运动所遵循的规律是由物理学三大守恒定律规定的，即质量守恒定律,动量守恒定律和能量守恒定律［44］。
（3.1）
（一）连续方程
—（v）0
式中P-流体密度
u-流体速度分量
（二）动量方程（x方向）
p—压力
对于可压缩流体
y,z方向上的动量方程可类似推出。
（3.4）
（三）能量方程
—et
其中eCvT
式中等号左边第一项是瞬变项，第二项是对流项，等号右边第一项是扩散项,第二、三项是源项
所以，流体力学基本方程组为:
fvufvv
t
w
—fvw
u）
（3.5）
t
§3.2紊流模式理论概况
§.2.1基本方程
在自然界中，真实的流体都具有粘性。
粘性流体存在两种不同的运动方式和流态，即层流和紊流。
而在自然界和工农业生产中所遇见的流体流动大部分都是紊流。
三维的N-S方程是目前描述粘性流体运动较为理想的模型，其优点一是应用
范围广，在空气、水流、传热等方面均用N-S方程描述；二是对于有分离、旋涡
等情况的复杂三维流动更为适用。
Du
Fx
p
（-
2
u
Dt
2
x
x
Dv
Fy
p
（-
2
v
Dt
2
y
x
Dw
Fz
p
（-
2
w
Dt
z
2x
不可压缩流体的连续性方程为：
三维直角坐标下的
N-S方程［45］，［46］，即不可压缩粘性流体的动量方程式为:
2
u
2
u
2
2）
y
z
2
2
v
v
（3.6）
2
2）
y
z
2
2
w
w）
2
y
z
uvW小
0
xyz
式（3.6）和（3.7）共有四个未知数（
（3.7）
u、v、w、p）和四个方程，加上边界条
件，从理论上来讲其解是存在的。
但是，要直接求解复杂而详细的粘性流体运动
是十分复杂和困难的。
其原因是：
直接求解N-S方程要求求解从反映消散运动的
最小涡漩尺度到反映大尺度涡体的所有流动尺度，因而只有对简单情况下才有理论解。
§3.2.2三维N-S方程
N-S方程模型的流动计算可分为三种方法：
1.直接模拟法（DirectNumericalSimulation，DNS）除稀薄气体等极端条件外，紊流的最小长度尺度远远大于分子运动的长度尺度，故紊流可以作为连续体运动处理。
从原理上讲，可以用三维非定常的N-S方程对紊流进行直接计算。
这种直接计算不需要紊流模型化，可像层流那样进行数值计算。
但是，现实的高雷诺数紊流中，由于其最小尺度很小，若要对最小尺度的紊流进行直接计算，就需要很多的计算时间和庞大的计算机容量。
这远远超过现有的计算机能力。
当前直接计算法只能用于对低雷诺数紊流进行直接计算，并且用新型巨型向量计算机可取数十万个网格点，但也只能捕捉到较大的紊流涡，网格的网目捕捉不到小涡，从而得到的仅是关于大涡结构的大体结果。
将来，即使可能进行精确的直接计算，但为了获得有意义的信息，也必须对大量的计算结果进行统计处理。
2.大涡模拟法（LargeEddySimulation，LES）依照紊流的旋涡理论，紊流的脉动与混合主要是有大尺度的涡造成的。
大涡从主流中获取能量，分裂后将能量传到较小的涡。
大涡的运动为各向异性，随流动情况而不同。
小涡主要是耗散能量，几乎各向同性，并且不同流动情况的小涡有许多共性。
从而得出大尺度涡模拟的数值方法。
即用非定常的（三维且时间相关的）N-S方程确定大涡的特性，不计算小涡。
而小涡的效果有近似的模型来处理,即用大涡模拟还可以对那些被直接计算忽略掉的，比如计算网格小的涡，经模型化,进行数值模拟。
该方法需要相当大的计算机内存和计算时间。
3.雷诺（Reynolds）时均方程法
将非定常的N-S方程作时间平均处理。
在所得出的时均方程中包含了脉动量乘积的时均值未知数,于是方程个数少于未知数个数,如作出进一步的时均处理将出现更高阶的脉动量乘积的时均值未知数,方程不可能封闭；要是方程封闭,须作出一定的假设。
这是工程上普遍采用的方法,因为工程中感兴趣的是时均量。
在三维N-S方程计算模型中,雷诺时均方程法是较常使用的一种方法。
该方
程是在将紊流看成时均运动和脉动运动的基础上建立的。
紊流运动的任何变参量都分解为时间平均值和脉动值，例如：
UiUiUi，ppp等。
不可压缩粘性流体的三维N-S方程组作时均处理后的时均方程为:
连续性方程：
式中：
u；uj为二阶相关项，又称为雷诺应力，p为压力值，U为速度，X为
坐标轴，i=1，2，3，j=1，2，3,分别表示x，y，z三个空间坐标，脚标在某一项
中相同时，表示求和。
变量上方有-'”者为时均值，变量上标有“'者为脉动量。
显然方程（3.8）、（3.9）包含有十个未知量，而方程只有四个，方程不封闭，只是因为对N-S方程取平均，使得脉动时空的细节抹平，失去了反映流动内部的细节信息，导致了方程的不封闭。
为了找回平均过程中失去的紊流流动的细节信息，科学工作者建立和引入了多种紊流模式来弥补失去的信息和封闭时均N-S方
程,从而能反映紊流特性和封闭雷诺方程的模式称为紊流模型（TurbuleneeModel）。
§.2.3紊流模型
时均N-S方程中的二阶相关项，即雷诺应力项u^是未知量，它有自己的
表示式称为紊流模型。
紊流模型的表示式与时均N-S方程形成封闭的方程组。
常用的紊流模型都是建立在涡粘性概念的基础上的，雷诺应力与涡粘性的关系为：
uiuj
ugt（1L）（3.10）
XjXi
式中：
卩为涡粘性系数。
各种紊流模型都是表示紊流涡粘性系数应的方程式。
目前已有许多的工程紊流模式，并且还在不断的发展之中，这里仅简单介绍
目前工程上广泛应用的零方程紊流模型、一方程紊流模型、二方程紊流模型、雷诺应力方程模型、代数应力紊流模型等理论及进展。
1.零方程模型就是在运动方程和连续方程以外，不需要另外再加任何方程式来使方程组封闭。
即雷诺应力能直接用某些物理量和物理常数表达出来，所以只要把雷诺应力直接代入运动方程中去，而不必另外再加上其它的补充方程式了。
零方程模型中有紊流粘性模型、混合长度模型、涡量传递模型及紊动局部相似模型等。
如直接用时均速度模拟二阶相关项，也称为Prandtl混合长度模型。
虽然该模型简单，有一些成功的应用，但存在以下缺点：
忽略了紊流的对流和扩散输送，对不同的流动要采用不同的经验系数，缺少通用性。
它不适合有回流的较复杂流动，也无法处理表面曲率的影响。
2.一方程模型为克服零方程模型的缺陷，在紊流平均运动的连续性方程和动量方程基础上，添加一个湍动能k方程以力图组成封闭方程组，而其它二阶脉动相关量均有代数方程表示。
由于一方程模型中引入的修正函数是与流场和长度尺寸有关的函数，部分考虑了紊流的历史效应，既考虑了湍动能的对流项和扩散项对湍流输送过程的影响，但长度尺寸必须有经验给出，对于复杂问题其值很难确定。
普遍性不高，对于复杂流动精度也不高。
3.二方程k-&模型
它是二方程模型中应用最广的一种。
它以一方程模型为基础，再增加一个（耗散率）为因变量的控制方程，来使方程组封闭，即用偏微分方程求解紊流的特征长度。
标准的k-&模型认为紊动粘性系数是各向同性的，它不仅考虑到紊动速度比尺的输送，而且考虑到紊动长度比尺的输送，因而能确定各种复杂水流的长度比尺分布。
该模型基本形式比较简单，实际应用性广，能成功的预测许多剪切层型水流和回流，适用于各向同性或弱各向异性紊流。
但是，k-&模型也存在一些缺陷，例如，模型中的经验常数通用性尚不十分令人满意，对强旋流、浮力流、重力分层流、曲壁边界层、低Re数流动、圆管射流几种流动不适用。
4.k-&紊流模型的修正
对k-&紊流模型的修正主要有浮力修正法、近壁函数法、低雷诺数模型、区域
模型、双流体模型、各向异性及多尺度等方法。
对于近壁区的修正，一般采用壁面函数和低雷诺数方程的方法。
采用壁面函数法时，紊流流动中采用高雷诺数k-&模型。
而在粘性底层内不布置任何节点，把第一个与壁面相邻的节点布置在旺盛紊流区域内。
这种方法能节省内存和时间，在工程紊流计算中应用较广。
但是，壁面函数是不精确的，尤其当存在很大的压力梯度时；其次，当出现分离流时，壁面函数不容易确定。
两种改进的壁函数关系已被提出，在一定程度上使计算结果得以改善。
低雷诺数模型考虑近壁区分子粘性对紊流的作用，在充分发展的紊流区用高雷诺数模型：
在低雷诺数区，将高雷诺数模型修正，使之可应用到低雷诺数区。
低雷诺数模型的种类很多，虽然现有的各种低雷诺数k-&模型在预测紊流流场特性方面已有很多成功的实例，但在确定流动中的紊流脉动能的分布方面却不理想，并且在计算时间及计算内存方面所付出的代价也是很大的。
5.雷诺应力方程模型直接从脉动速度场出发，导出湍流应力式，然后对方程中各项作适当的分析
与简化，使方程组封闭。
该模型考虑了紊动粘性系数各向异性效应，对浮力效应、强旋转效应、曲壁效应和近壁效应的模拟精度较高。
但它的k方程及&方程的模拟精度并不比标准的k-&模型高，且对于工程应用而言过于繁琐，对三维流动，仅紊流特性本身就需11个偏微分方程，同时各个应力分量的边界条件事先很难给定。
6.代数应力模型代数应力模型一般将应力方程模型的微分方程简化为代数方程，并保留微分
方程的基本性质，即由k方程及&方程加上一些代数方程构成。
一方面它保留了紊动粘性系数各向异性的特征，另一方面方程个数比雷诺应力方程模型大为减少，比标准的k-&模型多了一些代数方程。
它对有必要计及体积效应时（浮力、流线弯曲、旋转等）优点突出。
总的来说，二方程模型计算简单，工程上比较愿意采用这种模式。
§24标准k-&模型
由于Reynolds应力及紊流的粘性系数都是未知的，因而Reynolds方程是不封
闭的，需要建立与未知量有关联的输运方程进行封闭。
目前常采用的是反映紊动
能的k方程和反映紊动能耗散的&方程进行封闭。
紊流流动是由外部提供有效的能量，在流动的过程中，很小一部分能量使直接通过平均运动的粘性而损耗，一部分先转化为紊动能，最后转化为热能而耗散。
在紊动耗散中，紊动能在形式上是先转化为大小不同的涡体而后通过涡体运动和粘性作用而耗散。
紊动能的产生是通过雷诺切应力对时均流场的作用来实现的。
标准的k-&模型中雷诺应力为：
其中涡粘性系数为:
（3.12）
k2
k方程:
£方程:
有关模型参数见表3-1:
就构成了完全封闭的不可压缩粘性流体紊流流动的控制方程组。
D5
F
j
p
（
Dt
Xj
Xi
（k）
（
Uj
k）
[（
t
Xj
Xj
（）
（
Uj
）
[（
t
Xj
Xj
所以，不可压缩粘性流体紊流流动的控制方程组为：
-u；uj）（动量方程）（3.15）
X
—）k]pk（k方程）
kXj
2
—）]C^PkC2（£方程）
为kk
§.3数值离散的方法
本文运用的CFD软件FLUENT中数值离散方法为有限体积法（FiniteVolumeMethod,FVM）
有限体积法又称为控制体积法，在Fluent软件中就是采用这种方法。
其基本
思路是：
将计算区域划分为一系列不重复的控制体积，并使每个网格点周围有一个控制体积，将待解的微分方程对每个控制体积积分，得出一组离散方程。
其中的未知数是网格点上的因变量①的数值。
为了求出控制体积的积分，必须假定①
值在网格点之间的变化规律，即假定①值的分段的分布剖面。
从积分区域的选取方法来看，有限体积法属于加权剩余法中的子区域法；从未知解的近似方法来看，有限体积法属于采用局部近似的离散方法。
简而言之，子区域法加离散，就是有限体积法的基本方法。
有限体积法的基本思想易于理解，并能得出直接的物理解释。
有限体积法实际上是流体力学中用微元体概念推导微分方程的逆过程，网格就相当于放大的微元体。
离散方程的物理意义，就是因变量①在有限大小的控制体积中的守恒原理，如同微分方程表示因变量在无限小的控制体积中守恒原理一样。
有限体积法得出的离散方程，要求因变量的积分守恒对任意一组控制体积都得到满足，对整个计算区域，自然也得到满足，因此用有限体积法导出的离散方程可以保证具有守恒性，对区域形状的适应性也比有限差分法好，这是有限体积法吸引人的优点。
有一些离散方法，例如有限差分法，仅当网格及其细密时，离散方程才满足积分守恒；而有限体积法即使在粗网格情况下，也显示出准确的积分守恒。
就离散方法而言，有限体积法可视为有限单元法和有限差分法的中间物。
有
限单元法必须假定①值在网格点之间的变化规律（即插值函数），并视其为近似解。
有限差分法只考虑网格点上①的数值而不考虑①值在网格点之间如何变化。
有限体积法只寻求①的结点值，这与有限差分法相类似；但有限体积法在寻求控制体积的积分时，必须假定①值在网格点之间的分布，这又与有限单元法相类似。
在有限体积法中，插值函数只用于计算控制体积的积分，得出离散方程之后，便可忘掉插值函数；如果需要的话，我们可以对微分方程中不同的项采用不同的插值函数。
有限体积法目前在二维和三维紊流数值计算中有限体积法得到了广泛而成功的应用。
§3.4流场的计算
§3.4.1SIMPLE方法
SIMPLE算法，就是求解压力耦合方程的半隐方法（Semi-ImplicitMethodforPressureLinkedEquationS。
它是Patankar与Spalding在1972年提出的。
本文将应用SIMPLE方法进行压力-速度的耦合，求解不可压流体力学方程组。
SIMPLE算法的计算步骤如下：
（1。
给定压力场P*；
（2。
解动量方程，得到u*、v*、w*；
（3）由u*、v*、w*计算压力校正方程中的b项，代入p方程后，解出p的解；
（4。
由方程pp*p，解出p；
（5）用速度校正公式计算u、v、w；
（6）对涉及的其它物理量（如温度、浓度、湍流度等）进行计算；
（7）用p代替p*，回到第一步。
§3.5计算域网格生成技术结构化网格在拓扑结构上相当于矩形域内的均匀网格，其结点定义在每一层的网格线上，因此对于复杂外形物体要生成贴体的结构网格是比较困难的。
而非
结构化网格结点的空间分布完全是随意的，没有任何结构特性，适应性强，因而
适合于处理复杂几何外形，并且由于非结构化网格在其生成过程中都要采用一定的准则进行优化判定，因而生成地网格质量较高。
本文中的计算域网格采用Gambit2.0生成非结构化网格。
§3.6FLUENT软件中多相流模拟中欧拉模型介绍
在FLUENT中的可以模拟多相分离流，及相间的相互作用。
相可以是液体、气体、固体的几乎任意混合。
Eulerian处理用于每一相，相比之下，Eulerian-Lagrangian处理用于离散相模型。
采用Eulerian模型，第二相的数量仅仅因为内存和收敛而受到限制。
只要有足够的内存，任何数量的第二相都可以模拟。
然而，对于复杂的多相流流动，你会发现解由于收敛性而受到限制。
FLUENT中欧拉模型的解基于以下条件：
（1）单一的压力由各相共享。
（2）动量和连续性方程是对每一相求解。
下面的参数对颗粒相是有效的：
（a）固体相的剪切和可视粘性是把分子运动论用于颗粒流而获得的。
摩擦粘性也是有效的。
（3）相间的曳力系数函数是有效的，它们适合于不同类型的多相流系。
（4）所有的湍流模型都是有效的，可以用于所有相或者混合相。
除了以下的限制外，在FLUENT中所有其他的可利用特性都可以在Eulerian
多相流模型中使用：
（1）只有模型能用于湍流。
（2）颗粒跟踪（使用Lagrangian分散相模型）仅与主相相互作用。
（3）不能是压缩流动。
（4）不能是无粘流。
（5）不能使用二阶隐式方程
（6）无热传导
（7）相之间的质量传递只能是气穴，不能是蒸发，压缩等
本文选用Euleriangranular模型的原因
欧拉模型（Eulerian模型）适用于所有的体积浓度范围。
本文所要模拟的两相流属于稀相液固两相流动，选用的的液相介质为常温下液态水，固相介质为细小的石英砂颗粒，属于载粒子流。
因此本文选用Euleriangranular模型来进行两相的模拟。
欧拉模型的有关定义（EulerianModel）单相模型中，只求解一套动量和连续性的守恒方程，为了实现从单相模型到多相模型的改变，必须引入附加的守恒方程。
在引入附加的守恒方程的过程中，必须修改原始的设置。
这个改涉及到多相体积分数（体积分数代表了每相所占据的空间，并且每相独自地满足质量和动量守恒定律）的引入和相之间动量交换的机理。
摩擦粘度在低剪切密集流动中，固体的第二相体积分数接近于压缩极限，应力的产生主要是由于颗粒之间的摩擦。
默认情况下，由FLUENT计算的固体剪切粘度解释为颗粒之间的摩擦。
本文不考虑颗粒间的摩擦。
湍流模型当第二相的浓度稀时，分散湍流模型是合适的模型。
这种情形下，颗粒间的碰撞可忽略而对第二相随机运动的起支配作用的是主相湍流的影响。
当明显地有一个主连续相和其它的分散稀释的第二相时，这个模型是适用的。
本文选用的是分散湍流模型。
FLUENT中模拟湍流的分散方法涉及到以下假设：
1.对连续相修正k模型：
连续相湍流预测是使用标准k模型并补充包含相间湍流动量传递的附加项获得的。
2.对离散相用Tchen-theory关系：
分散相湍流量度的预测是使用均匀湍流离散粒子的Tchen传播理论获得的。
3.相间湍流动量传递：
在湍流多相流动中，动量交换项包含了分散相瞬态分布和湍流流体运动之间的关系。
考虑通过湍流流体运动输送分散相的传播是可能的。
4.相加权平均方法：
在模拟湍流多相流的传播是平均方法的选择是有影响的。
两步平均法会导致出现相体积分数的波动。
然而，当使用两步平均法加对湍流的相加权平均时，体积分数的湍流波动不会出现。
FLUENT使用相加权平均，因此没有体积分数的波动引入连续方程。
§3.7本章小结
本章介绍了本文数值模拟需要涉及的计算流体力学方面的的一些基础理论和基本方法。
其中介绍了湍流模型和主要的数值离散方法，以及一些基本的流场计算方法和它们的优缺点以及流场的网格生成技术，最后简要介绍了FLUENT软件，软件中多相流模拟有关欧拉模型的情况。
为下一章的数值计算提供理论基础。
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